Oskar Gjerde, Tiago Pereira

Levér en ferdig kjørt notebook som inkluderer alle resultater, helst eksportert som HTML-dokument. Det er tilstrekkelig at ett gruppemedlem leverer på vegne av alle i gruppa.

Tidsutvikling av bølgefunksjonen

Utviklingen av en tilstand $\Psi = \Psi(x, t)$ over tid er beskrevet av den tidsavhengige Schrödingerlikningen $$ i \hbar \frac{\partial \Psi}{\partial t} = \hat{H} \Psi = -\frac{\hbar^2}{2m} \frac{\partial^2 \Psi}{\partial x^2} + V \Psi $$

Ved hjelp av separasjon av variable er det mulig å vise at en generell løsning av denne ligningen er $$ \Psi(x, t) = \sum_n c_n \psi_n(x) e^{-i E_n t / \hbar} $$ der summen går over alle de stasjonære tilstandene $\psi_n$ med energier $E_n$ som løser den tidsuavhengige Schrödingerligningen $$ \hat{H} \psi_n = -\frac{\hbar^2}{2 m} \psi_n'' + V \psi_n = E_n \psi_n $$

Det viser seg at enhver tilstand $\Psi(x, t)$ kan skrives som en slik lineærkombinasjon av de stasjonære tilstandene, og vi sier derfor at de utgjør et fullstendig sett. Gitt en vilkårlig starttilstand $\Psi_0 = \Psi(x, 0)$, er det bare snakk om å finne de rette konstantene $c_n$ som oppfyller $$ \Psi_0 = \sum_n c_n \psi_n $$ og vi har da all informasjonen vi trenger for å beregne $\Psi$ for alle $t$. Dette er ingen vanskelig oppgave, da de stasjonære tilstandene er ortogonale, og ortonormale, så lenge vi velger dem normerte, dvs. $$\int \psi_m \psi_n \mathrm{d}x = \delta_{m n} = \begin{cases}0 & \text{for}\,\, m \neq n \\ 1 & \text{for}\,\, m = n\end{cases}$$ Vi kan utnytte dette til å "plukke ut" en av konstantene $c_m$ i lineærkombinasjonen ved å integrere begge sider av likningen: $$ \int \Psi_0 \psi_m \mathrm{d}x = \int \sum_n c_n \psi_n \psi_m \mathrm{d}x = \sum_n c_n \int \psi_n \psi_m \mathrm{d}x = \sum_n c_n \delta_{m n} = c_m $$

I denne øvingen skal vi se nærmere på egenskapene om ortogonalitet og fullstendighet i en diskretisert modell og utnytte dette til å studere tidsutviklingen til vilkårlige starttilstander i vilkårlige potensialer.

Vi bruker samme modell for diskretiseringen av rommet som i den første numeriske øvingen. Der diskretiserte vi rommet i $N + 2$ ekvidistante punkter fra $x_0$ til $x_{N+1}$ og satte $V(x \leq x_0) = V(x \geq x_{N+1}) = \infty$, slik at $\psi_n(x \leq x_0) = \psi_n(x \geq x_{N+1}) = 0$. Vi innførte så et vilkårlig potensial $\boldsymbol{V} = [V(x_1), \ldots, V(x_N)]^T$ på rutenettet $\boldsymbol{x} = [x_1, \ldots, x_N]^T$ og fant de stasjonære tilstandene $\boldsymbol{\psi_n} = [\psi_n(x_1), \ldots, \psi_n(x_N)]^T$ og energiene $E_n$ ved å finne egenverdiene og egenvektorene til Hamiltonmatrisen $H$.

Hamiltonmatrisen $H$ er en reell og symmetrisk matrise, og har da ifølge et teorem fra lineæralgebraen ortogonale egenvektorer. Vi kan så oversette formen for den generelle løsningen på den tidsavhengige Schrödingerlikningen til vår diskretiserte modell med vektorlikningen $$ \boldsymbol{\Psi} = \boldsymbol{\Psi}(x, t) = [\Psi(x_1, t), \ldots, \Psi(x_N, t)]^T = \sum_{n=1}^{N} c_n \boldsymbol{\psi_n} e^{-i E_n t / \hbar} $$ I denne diskretiserte modellen får vi dermed helt tilsvarende ortogonalitets- og fullstendighetsegenskaper som med de eksakte funksjonene $\psi$ og $\Psi$.

For å finne de stasjonære tilstandene $\boldsymbol{\psi_n}$ og energiene $E_n$ til en partikkel i et vilkårlig potensial $\boldsymbol{V}$, bruker vi teknikken fra den første numeriske øvingen. Vi har lagt ved fungerende funksjonalitet for dette i funksjonen get_stationary_states() under. Merk at

Du kan selvfølgelig erstatte dette med din egen løsning fra den første numeriske øvingen, da du kanskje er bedre kjent med denne. For å passe inn med noe inkludert programkode senere i øvingen, anbefaler vi likevel at kravene over er tilfredsstilt.

Navn på gruppens medlemmer:

Levér en ferdig kjørt notebook som inkluderer alle resultater, helst eksportert som HTML-dokument. Det er tilstrekkelig at ett gruppemedlem leverer på vegne av alle i gruppa.

Tidsutvikling av bølgefunksjonen

Utviklingen av en tilstand $\Psi = \Psi(x, t)$ over tid er beskrevet av den tidsavhengige Schrödingerlikningen $$ i \hbar \frac{\partial \Psi}{\partial t} = \hat{H} \Psi = -\frac{\hbar^2}{2m} \frac{\partial^2 \Psi}{\partial x^2} + V \Psi $$

Ved hjelp av separasjon av variable er det mulig å vise at en generell løsning av denne ligningen er $$ \Psi(x, t) = \sum_n c_n \psi_n(x) e^{-i E_n t / \hbar} $$ der summen går over alle de stasjonære tilstandene $\psi_n$ med energier $E_n$ som løser den tidsuavhengige Schrödingerligningen $$ \hat{H} \psi_n = -\frac{\hbar^2}{2 m} \psi_n'' + V \psi_n = E_n \psi_n $$

Det viser seg at enhver tilstand $\Psi(x, t)$ kan skrives som en slik lineærkombinasjon av de stasjonære tilstandene, og vi sier derfor at de utgjør et fullstendig sett. Gitt en vilkårlig starttilstand $\Psi_0 = \Psi(x, 0)$, er det bare snakk om å finne de rette konstantene $c_n$ som oppfyller $$ \Psi_0 = \sum_n c_n \psi_n $$ og vi har da all informasjonen vi trenger for å beregne $\Psi$ for alle $t$. Dette er ingen vanskelig oppgave, da de stasjonære tilstandene er ortogonale, og ortonormale, så lenge vi velger dem normerte, dvs. $$\int \psi_m \psi_n \mathrm{d}x = \delta_{m n} = \begin{cases}0 & \text{for}\,\, m \neq n \\ 1 & \text{for}\,\, m = n\end{cases}$$ Vi kan utnytte dette til å "plukke ut" en av konstantene $c_m$ i lineærkombinasjonen ved å integrere begge sider av likningen: $$ \int \Psi_0 \psi_m \mathrm{d}x = \int \sum_n c_n \psi_n \psi_m \mathrm{d}x = \sum_n c_n \int \psi_n \psi_m \mathrm{d}x = \sum_n c_n \delta_{m n} = c_m $$

I denne øvingen skal vi se nærmere på egenskapene om ortogonalitet og fullstendighet i en diskretisert modell og utnytte dette til å studere tidsutviklingen til vilkårlige starttilstander i vilkårlige potensialer.

Vi bruker samme modell for diskretiseringen av rommet som i den første numeriske øvingen. Der diskretiserte vi rommet i $N + 2$ ekvidistante punkter fra $x_0$ til $x_{N+1}$ og satte $V(x \leq x_0) = V(x \geq x_{N+1}) = \infty$, slik at $\psi_n(x \leq x_0) = \psi_n(x \geq x_{N+1}) = 0$. Vi innførte så et vilkårlig potensial $\boldsymbol{V} = [V(x_1), \ldots, V(x_N)]^T$ på rutenettet $\boldsymbol{x} = [x_1, \ldots, x_N]^T$ og fant de stasjonære tilstandene $\boldsymbol{\psi_n} = [\psi_n(x_1), \ldots, \psi_n(x_N)]^T$ og energiene $E_n$ ved å finne egenverdiene og egenvektorene til Hamiltonmatrisen $H$.

Hamiltonmatrisen $H$ er en reell og symmetrisk matrise, og har da ifølge et teorem fra lineæralgebraen ortogonale egenvektorer. Vi kan så oversette formen for den generelle løsningen på den tidsavhengige Schrödingerlikningen til vår diskretiserte modell med vektorlikningen $$ \boldsymbol{\Psi} = \boldsymbol{\Psi}(x, t) = [\Psi(x_1, t), \ldots, \Psi(x_N, t)]^T = \sum_{n=1}^{N} c_n \boldsymbol{\psi_n} e^{-i E_n t / \hbar} $$ I denne diskretiserte modellen får vi dermed helt tilsvarende ortogonalitets- og fullstendighetsegenskaper som med de eksakte funksjonene $\psi$ og $\Psi$.

Nedenfor har vi konstruert noen potensialer $\boldsymbol{V}$.

For hvert av disse potensialene, finn de stasjonære tilstandene for et elektron og bekreft at de er ortonormale og utgjør et fullstendig sett.

Ta deg friheten til å endre litt på potensialene, om de ikke "passer inn" i programmet ditt i formen under.

Nå som vi har bekreftet ortogonaliteten til de stasjonære tilstandene, er vi godt forberedt til å beregne koeffisientene $c_n$ som behøves for å representere en vilkårlig starttilstand $\boldsymbol{\Psi_0}$ som en lineærkombinasjon $\boldsymbol{\Psi_0} = \sum_n c_n \boldsymbol{\psi_n}$ av de stasjonære tilstandene. For å finne $\boldsymbol{\Psi}$ for $t > 0$, trenger vi så bare sette på eksponentialfaktorene $e^{-i E_n t / \hbar}$.

Skriv en funksjon som beregner og returnerer koeffisientene $c_n$ som behøves for å representere en starttilstand $\boldsymbol{\Psi_0}$ som en lineærkombinasjon av de stasjonære tilstandene $\boldsymbol{\psi_n}$ i et diskretisert rom $\boldsymbol{x}$.

Skriv også en funksjon som beregner $\boldsymbol{\Psi}$ for en vilkårlig tid $t>0$ ut fra koeffisientene $c_n$, de stasjonære tilstandene $\boldsymbol{\psi_n}$ og energiene $E_n$. Merk at beregningene involverer tallet $i = \sqrt{-1}$, som i Python er representert med 1j.

Du kan godt verifisere at funksjonene i det minste klarer å reprodusere en eller annen starttilstand i et eller annet potensial ved $t = 0$. I de neste oppgavene vil du få testet dem også for $t > 0$.

Nå har vi alt vi trenger for å studere tidsutviklingen av bølgefunksjonen. Dette skal vi gjøre ved å lage en animasjon. matplotlib er ikke et spesielt velegnet bibliotek til dette, men fungerer allikevel godt nok for vårt formål.

Nedenfor har vi satt sammen funksjonen animate_wave() som du skal modifisere til å gjøre nettopp dette. Den tar inn et diskretisert rom $\boldsymbol{x}$, potensialverdier $\boldsymbol{V}$, en masse $m$, en starttilstand $\boldsymbol{\Psi_0}$ og antall bilder som skal vises per sekund, fps. Funksjonen kaller animate() én gang per bilde i animasjonen, der en (foreløpig meningsløs) "bølgefunksjon" beregnes og vises i animasjonen.

Nedenfor har vi satt sammen litt mer informasjon om funksjonen og noen tips om hvordan du kan bruke den til å få tilfredsstillende resultater.

Det er også noen tekniske ting som er greit å merke seg, i tilfelle ting ikke fungerer.

Sett deg inn i og modifiser funksjonen animate_wave(), slik at den animerer $\boldsymbol{\Psi}$ fra starttilstanden $\boldsymbol{\Psi_0}$ i potensialet $V$ i rommet $\boldsymbol{x}$.

I resten av øvingen skal vi rett og slett bare teste ut animasjonsfunksjonen på en del forskjellige situasjoner.

Partikkel i boks

I regneøvingene har vi sett på superposisjonen av grunntilstanden og første eksiterte tilstand $$ \Psi(x, 0) = \frac{1}{\sqrt{2}} (\psi_1(x) + \psi_2(x)) $$ for en partikkel i boks. Vi fant så at sannsynlighetstettheten $|\Psi(x, t)|^2$ skulle oscillere fram og tilbake med perioden $$ T = \frac{2 \pi \hbar}{E_2 - E_1} $$

Preparér denne starttilstanden for et elektron i en boks og bekreft at perioden er riktig. Du kan for eksempel variere størrelsen på boksen for å finne en periode du har tid til å observere.

Fri partikkel representert ved Gaussisk bølgepakke

I regneøvingene har vi også sett hvordan vi kan representere en fri partikkel som en gaussisk bølgepakke $$ \Psi(x, 0) = (2 \pi \Delta x^2)^{-1/4} e^{-(x-x_0)^2/4 \Delta x^2} e^{i p_0 x / \hbar} $$ med $$ \langle x \rangle = x_0 \quad \text{og} \quad \langle p \rangle = p_0 $$ Slik oppnådde vi også et "beste kompromiss" mellom usikkerhetene i posisjon $\Delta x$ og impuls $\Delta p$, nemlig $$ \Delta x \Delta p = \hbar / 2 $$ Dette er altså det nærmeste vi kommer å kunne representere en fri partikkel med en noenlunde veldefinert posisjon og impuls.

Plassér et elektron i en uendelig brønn med en gaussisk bølgepakke. Sørg for at den har plass til å bevege seg et stykke før den kræsjer i veggen. Studér utviklingen over tid. Hva skjer med formen til bølgepakken over tid? Hva skjer ved veggene? Hvilken hastighet har bølgepakkens tyngdepunkt?

Svar:

Vi ser at bølgepakken strekker seg ut over tid, men at sannsynlighetsstrømmen vil forholde seg gaussisk for alle t. Fordi veggene har et uendelig stort potensial, reflekteres begge endene av bølgepakken tilbake inn imot origo; som betyr at ingenting vil transmitteres. Hastigheten til bølgepakkens tyngdepunkt (gruppehastigheten) er hbarx0/m*

Koherent tilstand i harmonisk oscillator

En forskjøvet grunntilstand $$ \Psi(x, 0) = \left(\frac{m \omega}{\pi \hbar}\right)^{1/4} e^{-m \omega (x-x_0)^2 / \pi \hbar} $$ i den harmoniske oscillatoren kalles på engelsk en coherent state. På norsk kan vi kalle dette en koherent eller kanskje en sammenhengende tilstand. Slike tilstander er av spesiell interesse når vi sammenligner kvantemekanikken med den klassiske mekanikken.

Studér tidsutviklingen til en slik tilstand for et elektron i en harmonisk oscillator. Plassér den et sted til siden for sentrum av oscillatoren. Kan du se for deg motivasjonen bak navngivningen? Hvilken karakteristisk egenskap ved tilstanden tror du gjør den spesielt relevant for sammenligning med klassisk mekanikk?

Svar:

Vi ser at den oscillerende bølgepakken holdes sammen under tidsforløpet. Dette rettferdiggjør navnet koherent tilstand, altså sammenhengende. Vi antar at egenskapen som gjør at dette kvantemekaniske tilfellet ligner på en klassisk oscillasjon, er altså midlere posisjon. Bølgepakken svinger med en middelposisjon som følger den klassiske svingningen = q_0 cos(wt).*

Transmisjon og refleksjon av fri partikkel ved potensialbarriere

I den klassiske mekanikken kan en partikkel umulig befinne seg i et område der partikkelens energi er lavere enn den potensielle energien. Men i kvantemekanikken er ikke ting så enkelt. Her kan en partikkel bevege seg gjennom et potensial, selv om potensialet på et punkt er høyere enn partikkelens energi. Mulighetene for transmisjon og refleksjon avhenger spesielt av partikkelens (forventede) energi $$ \langle E \rangle = \sum_{n=1}^N |c_n|^2 E_n $$

Send et fritt elektron (i form av en gaussisk bølgepakke) inn mot en potensialbarriere. Studér transmisjonen og refleksjonen av bølgepakken. Undersøk hvordan partikkelens (forventede) energi påvirker dens muligheter for å reflekteres og transmitteres, særlig for energier rundt barrierehøyden. Du kan enkelt variere energien ved å justere for eksempel partikkelens impuls.

Svar:

Energien blir bestemt av p0, og med høyere p0, resulterer et høyere energi utslag. I tillegg vises det at med høyere energi er det større sannsynlighet for at partikkelen transmitteres. Dvs med høyere energi er det betraktelig større sjanse for tunneleringseffekt.